close

Вход

Забыли?

вход по аккаунту

?

Патент BY14293

код для вставкиСкачать
ОПИСАНИЕ
ИЗОБРЕТЕНИЯ
К ПАТЕНТУ
РЕСПУБЛИКА БЕЛАРУСЬ
(46) 2011.04.30
(12)
(51) МПК (2009)
НАЦИОНАЛЬНЫЙ ЦЕНТР
ИНТЕЛЛЕКТУАЛЬНОЙ
СОБСТВЕННОСТИ
(54)
BY (11) 14293
(13) C1
(19)
G 01J 5/00
ПИРОМЕТРИЧЕСКИЙ СПОСОБ ОПРЕДЕЛЕНИЯ
ТЕРМОДИНАМИЧЕСКОЙ ТЕМПЕРАТУРЫ ТЕЛА
(21) Номер заявки: a 20090821
(22) 2009.06.04
(43) 2010.02.28
(71) Заявитель: Белорусский государственный университет (BY)
(72) Авторы: Фираго Владимир Александрович; Сеньков Андрей Григорьевич (BY)
(73) Патентообладатель: Белорусский государственный университет (BY)
(56) СНОПКО В.Н. Основы методов пирометрии по спектру теплового излучения. - Минск, 1999. - С. 132-137.
BY a20080335, 2008.
BY 6736 C1, 2004.
RU 2290614 C1, 2006.
SU 1413443 A1, 1988.
EP 483394 A1, 1992.
BY 14293 C1 2011.04.30
(57)
Пирометрический способ определения термодинамической температуры T тела, спектральная излучательная способность которого в используемой области спектра близка к
линейной ε(λ) = b1 + b2λ, где b1, b2 - коэффициенты аппроксимации, основанный на измерении интенсивностей его теплового излучения I1, I2 в двух участках спектра Λ1, Λ2 и последующем определении температуры путем сопоставления величины отношения этих
интенсивностей с температурной зависимостью отношения интенсивностей I1АЧТ (T ) ,
I 2АЧТ (T ) , определяемых при градуировке по модели абсолютно черного тела, отличающийся тем, что в процессе градуировки определяют спектральные чувствительности фотоприемников S1 и S2, рассчитывают температурные зависимости эффективных длин волн
эф
λэф
1 (T ) и λ 2 (T ) в используемых участках спектра:
Фиг. 1
BY 14293 C1 2011.04.30
T
λэф
1 (T ) =
c 2 АЧТ
I1 (Θ) dΘ,
∫
I1АЧТ (T ) 0 Θ 2
λэф
2 (T ) =
c 2 АЧТ
(Θ) dΘ,
I
∫
2 2
(
)
I АЧТ
T
Θ
2
0
1
T
1
где c2 = 1,4388⋅10-2 м⋅К - вторая постоянная излучения;
Θ - переменная интегрирования;
при определении температуры тела используют поочередную подсветку контролируемой точки поверхности пучками лазерного излучения с мощностью P1л , P2л на двух длил
нах волн, лежащих в используемых участках спектра λл1 ∈ Λ1 , λ2 ∈Λ2 , определяют
возникающие при этом приращения регистрируемых интенсивностей I1λл − I1 , I 2λл − I 2 и
1
2
вычисляют отношение монохроматических коэффициентов отражения ρ1, 2 поверхности
тела:
I 2 λл − I 2 P2лS2 (λл2 ) ,
ρ1, 2 = I1λ л − I1 P1лS1 (λ1л )
{(
1
)[
] } {(
2
)[
]}
используя полученные приращения и произведения мощности излучения лазеров на
( )
( )
чувствительности фотоприемников P1лS1 λл1 и P2лS2 λл2 , а термодинамическую температуру Т определяют путем численного решения системы уравнений:

 b1 + b 2λэф (T ) I АЧТ (T ) I
1
1
= 1,

АЧТ
эф
I2
(
)
(
)
I
T
b
b
T
+
λ
 1
2
2 2

1 − b1 + b 2λл1 (T )
= ρ1,2 ,

л
1 − b1 + b 2λ 2 (T )

л
λл1 АЧТ
λл1
 b1 + b 2λэф
(
)
I1λ1
T
(
)
I
T
1
1
= л.

λл1 АЧТ
λл1
эф
 b + b λ (T )
Iλ21
I 2 (T )
2 2
 1
[
[
]
]
[
[
] [
] [
]
]
Изобретение относится к области пирометрии и может использоваться в устройствах
непрерывного бесконтактного контроля и регулирования температуры ряда технологических процессов обработки металлов с нестационарным поведением излучательной способности.
Известен пирометрический способ определения термодинамической температуры поверхности тел с неизвестной спектральной излучательной способностью ε(λ), основанный
на измерении на двух длинах волн λ1 и λ2 интенсивностей собственного теплового излучения тела и отраженного от него излучения внешнего источника подсветки (способ относительной спектрорефлектометрии) [1, С. 115-118]. По величине отраженного излучения
источника подсветки определяют относительный коэффициент отражения тела
отр
ρ(λ1 ) ρ1 1 − ε1 L1 Lоп
2 ,
ρ1, 2 =
=
=
=
(1)
отр
ρ(λ 2 ) ρ 2 1 − ε 2 Lоп
L
1
2
где ρ1 и ρ2 - коэффициенты отражения, ε1 и ε2 - излучательные способности тела, Lотр
1 ,
оп
Lотр
2 - яркости отраженного излучения источника подсветки на длинах волн λ1 и λ2, L1 ,
2
BY 14293 C1 2011.04.30
Lопр
- яркости излучения источника подсветки на этих длинах волн. Используя прибли2
жения Вина для светимости абсолютно черного тела M (λ, T) = c1e −c 2 /( λT ) / λ5 и преобразуя
(1) получают уравнение
c  1
1 − ρ1, 2
 c 
I
1 
−   = 1,
exp − 2  + ρ1, 2 2 exp 2 
(2)
I1
I1
 λ1T 
 T  λ 2 λ1  
где I1, I2 - регистрируемые интенсивности теплового излучения тела на длинах волн λ1, λ2
при температуре T; c1 = 3,7418⋅10-16 Вт⋅м2 и c2 = 1,438786⋅10-2 м⋅К - первая и вторая постоянные излучения.
Значение температуры тела T находится путем численного решения уравнения (2).
При использовании трех спектральных участков для некоторых частных случаев поведения ε(λ) возможно получение аналитического выражения для определения T [1, с. 114115].
Основной недостаток перечисленных способов - необходимость измерения интенсивности излучения тела в узких спектральных участках, что требует использования узкополосных оптических фильтров и вращающихся оптико-механических узлов. Это усложняет
конструкцию пирометра, снижает достижимое отношения "сигнал/шум" и ведет к росту
инструментальных погрешностей измерения T.
Наиболее близким к заявляемому изобретению является способ определения температуры T тела по величине отношения измеренных яркостей его теплового излучения в двух
достаточно широких спектральных участках - способ спектрального отношения [1, с. 132].
Однако этот способ позволяет точно определять термодинамическую температуру только
"серых" тел, у которых излучательная способность не зависит от длины волны ε(λ) = const
в спектральной области, где лежат используемые участки спектра. Излучательная же способность, например, металлов в спектральном диапазоне 1-5 мкм, наиболее востребованном на практике, не равна const, а падает с увеличением λ [2, 3], что служит источником
методической погрешности данного способа, которая может достигать 10 %.
Задачей изобретения является повышение точности пирометрического способа определения термодинамической температуры тел, излучательная способность которых изменяется с длиной волны излучения, температурой и временем.
Сущность изобретения заключается в том, что в пирометрическом способе определения термодинамической температуры T тела, спектральная излучательная способность
которого близка к линейной ε(λ) = b1 + b2λ, где b1 и b2 - коэффициенты аппроксимации,
основанном на измерении интенсивностей его теплового излучения I1 I2 в двух участках
спектра Λ1, Λ2 и последующем определении температуры путем сопоставления величины
отношения этих интенсивностей с температурной зависимостью отношения интенсивностей I1АЧТ (T) , I АЧТ
(T) , определяемых при градуировке по модели абсолютно черного те2
ла, дополнительно в процессе градуировки определяют спектральные чувствительности
фотоприемников S1 и S2, рассчитывают температурные зависимости эффективных длин
эф
волн λэф
1 (T ) и λ 2 (T ) в используемых участках спектра:
λэф
1 (T ) =
λэф
2 (T ) =
1
I1АЧТ
1
I АЧТ
2
(c / Θ
(T ) 0∫ 2
2 АЧТ
I1
(c / Θ
(T ) ∫0 2
2 АЧТ
I2
T
T
)
(Θ )dΘ,
(3)
)
(Θ )dΘ,
(4)
где c2 = 1,4388⋅10-2 м⋅К - вторая постоянная излучения; Θ - переменная интегрирования; при измерении температуры тела используют поочередную подсветку контролируемой точки поверхности пучками лазерного излучения с мощностью P1л , P2л на двух
3
BY 14293 C1 2011.04.30
длинах волн, лежащих в используемых участках спектра λл1 ∈ Λ1 , λл2 ∈ Λ 2 , определяют
возникающие при этом приращения регистрируемых интенсивностей I1λл − I1 , I 2λл − I 2 и
1
2
вычисляют отношение монохроматических коэффициентов отражения поверхности тела:
I1λл − I1 P1лS1 (λ1л )
1
ρ1, 2 =
,
(5)
I 2λ л − I 2 P2лS2 (λл2 )
(
(
2
)[
)[
]
]
используя полученные приращения и произведения мощности излучения лазеров на чувствительности фотоприемников P1лS1 (λл1 ) и P2лS2 (λл2 ) , а термодинамическую температуру
определяют путем численного решения системы уравнений

 b1 + b 2λэф (T ) I АЧТ (T ) I
1
1
= 1,

эф
АЧТ
 b1 + b 2λ 2 (T ) I 2 (T ) I 2

 1 − b1 + b 2λл1
= ρ1, 2 ,
(6)

л
1 − b1 + b 2λ 2

λл1 АЧТ
λл1
λл1
 b1 + b 2λэф
(
)
T
I
I
T
(
)
1
1
= 1л .

λл2 АЧТ
λл2
эф
Iλ21
 b1 + b 2λ (T )
I 2 (T )
2

[
[
]
]
[
[
] [
] [
]
]
Поставленная задача решается путем уменьшения методической погрешности определения термодинамической температуры за счет учета отклонения излучательной способности поверхности металлов от константы, что позволяет определять температуру тел при
изменении их спектрального коэффициента излучения в процессе нагрева и происходящего окисления их поверхности атмосферным кислородом.
Полезное свойство, появляющееся у заявляемого технического решения - уменьшение
методической погрешности определения термодинамической температуры. Кроме того,
применение заявляемого способа в пирометрии позволяет упростить конструкцию пирометров, поскольку не требуется использование узкополосных оптических фильтров и перемещающихся оптико-механических узлов.
Сущность заявляемого способа поясняется фиг. 1-4. На фиг. 1 представлена функциональная схема пирометра, который может использовать предлагаемое техническое решение. Он содержит приемный объектив 1, который собирает тепловое излучение
контролируемой точки поверхности тела 2 через отверстие ограничивающей диафрагмы 3
на две расположенные соосно друг за другом светочувствительные площадки фотоприемников 4 и 5. Производство приемников сэндвичного типа налажено рядом фирм, например
J16SI фирмы Judson Technologies, K-3413-08 фирмы Hamamatsu, S/IGA2.2-025/010,
UVS/IA-025/020 фирмы Electro Optical Systems. Чувствительная площадка коротковолнового фотоприемника 4, которая слабо поглощает длинноволновое излучение, располагается ближе к входному окну или объективу. Сигналы с выходов фотоприемников U1, U2,
пропорциональные интегральным яркостям излучения металла в используемых спектральных участках, поступают в блок управления, обработки и индикации 6, который
производит усиление и обработку сигналов фотоприемников, вычисление и индикацию
температуры металла и управляет работой фотоприемников и лазерных источников 7, 8, 9.
Лазерными источниками могут являться квантоворазмерные полупроводниковые лазерные диоды на основе соединений GaAs, AlGaAs, GaSb, излучающие в диапазоне до 3 мкм,
а в средневолновой инфракрасной области - квантово-каскадные лазеры, работающие при
комнатных температурах. Излучение лазеров с помощью оптических волокон 10 через соединитель 11 подводится к полупрозрачной пластинке 12, отражаясь от которого попадает
на контролируемое тело 2. Блок управления обеспечивает поочередное включение лазеров
4
BY 14293 C1 2011.04.30
7 и 8. Для удобства наведения пирометра используется подсветка контролируемой точки
объекта дополнительным полупроводниковым лазером 9, излучающим в видимой области
спектра. Для исключения его влияния на результаты измерения температуры он при проведении измерений выключается блоком управления.
На фиг. 2 показаны относительные спектральные чувствительности s1(λ) и s2(λ)
"сэндвичного" фотоприемника K1713-05 фирмы Hamamatsu, который можно использовать
для регистрации излучения контролируемого тела и отраженного излучения лазеров в
двух участках спектра. Для устранения влияния дневного или искусственного освещения
на результат определения температуры можно использовать оптический фильтр, не пропускающий излучение видимой области спектра. Примерное спектральное пропускание
τ(λ) такого оптического фильтра также показано на фиг. 2.
На фиг. 3 показано семейство спектральных излучательных способностей чистого железа в инертной среде при разных температурах [3]. На фиг. 4 приведены рассчитанные
численно с использованием параметров сэндвичного фотоприемника K1713-05 и пирометра на фиг. 1 методические погрешности определения температуры предлагаемым методом и методом спектрального отношения.
Для пояснения последовательности действий, которые необходимо выполнять при реализации заявляемого способа рассмотрим вначале более простой случай использования
узких участков спектра.
При использовании для регистрации теплового излучения узких спектральных участуз
, определяемая по
ков с длинами волн λл1 , λл2 температура спектрального отношения Tсо
величине регистрируемых на этих длинах волн отношения интенсивностей излучения,
связана с термодинамической температурой тела выражением [1, С. 79]
 ε λл1 
1
1
1 λл1λл2

,
= уз +
ln
(7)
T Tсо c 2 λл1 − λл2  ε λл2 
(
( )
) ( )
а яркостные температуры Tяуз1 , Tяуз2 , определяемые по абсолютной величине интенсивностей излучения тела на длинах волн λл1 , λл2 , - выражениями [1, С. 44]
[ ( )]
λл
1
1
= уз + 1 ln ε λл1
T Tя1 с 2
.
(8)
λл2
1
1
=
+
ln ε λл2
T Tяуз2 с 2
Вычитая из первого равенства системы (8) второе, можно по измерениям двух яркостных температур получить информацию об излучательной способности объекта в виде [1,
С. 101-102]
[ ( )]
[ε(λ )]
[ε(λ )]
л
1
л
2
λ 1л
λ 2л
 

 1
1 

= exp c 2 
−
.

уз

T
T
уз 
я
2

я1 
 
(9)
Для вычисления термодинамической температуры требуется дополнительное уравнение или связь ε2 = f(ε1), которая может быть получена в результате определения отношения монохроматических коэффициентов отражения ρ1,2 поверхности тела (1). Для этого
необходимо измерить сигналы фотоприемников I1, I2, пропорциональные интенсивностям
теплового излучения контролируемой точки тела в соответствующих участках спектра.
Затем поочередно измерить суммарные сигналы I1λ1 , I 2λ 2 , возникающие при последовательной поочередной подсветке контролируемой точки поверхности металла лазерными
источниками на длинах волн λл1 , λл2 . Отношение ρ1,2 необходимо вычислять по нормиро5
BY 14293 C1 2011.04.30
ванным приращениям зарегистрированных сигналов I1λл − I1 , I 2λл − I 2 , используя выра2
1
S1 (λл1 )
S2 (λл2 )
жение (5), где
- чувствительности фотоприемников на длинах волн λл1 , λл2 .
Таким образом, измерив температуру спектрального отношения, яркостные температуры металла на длинах волн λл1 , λл2 и отношение монохроматических коэффициентов
отражения ρ1,2 поверхности тела, и составляя с учетом (7) и (9) систему из трех уравнений,
л

  1
1 
 ε λл1 λ1

exp
c
=
−



2  уз
уз 
λл2
T
T
л

 ε λ 2
я1 
  я2

 ε λл1 
1
1
1 λл1λл2
(10)

.
ln
= уз +
T Tсо c 2 λл1 − λл2  ε λл2 
[ ( )]
[ ( )]
ρ1, 2
( )
) ( )
(
1 − ε(λ )
=
1 − ε(λ )
л
1
л
2
можно найти численными методами ее решение и определить термодинамическую температуру тела.
Для исключения необходимости применения перемещающихся оптико-механических
узлов необходимо использовать фотоприемники "сэндвичного" или "мозаичного" типов,
которые обычно имеют два или три широкие спектральные участки регистрации излучения. При использовании двухспектральных фотоприемников абсолютные величины сигналов, генерируемые за счет теплового излучения контролируемого тела, определяются
интегральными выражениями
∞
I1 (T) = K ∫ ε(λ )M АЧТ (λ, T)S1 (λ )dλ
0
∞
I 2 (T ) = K ∫ ε (λ ) M
(11)
АЧТ
(λ, T)S2 (λ )dλ ,
0
где K - коэффициент, определяемый параметрами пирометра и схемы измерений; S1(λ) и
S2(λ) - абсолютные спектральные чувствительности регистрирующих трактов.
Если используемый спектральный диапазон не очень широкий для многих материалов
спектральную зависимость излучательной способности можно приближенно описывать
линейной зависимостью ε(λ) = b1 + b2λ, что позволяет записать (11) в виде
∞
(
∫
)
I1 (T ) = K ε (λ ) M АЧТ (λ, T )S1 (λ)dλ = b1 + b 2 λ1эф I1АЧТ (T)
0
∞
∫
I 2 (T) = K ε(λ)M
АЧТ
(
(λλT)S2 (λλ)d = b1 +
b 2 λ эф
2
)
.
(12)
I АЧТ
(T),
2
0
∞
∞
0
0
где I1 (T ) = K ∫ M АЧТ (λ, T )S1 (λ )dλ, I 2 (T ) = K ∫ M АЧТ (λ, T )S2 (λ)dλ - зависимости абсолютных величин сигналов на выходах фотоприемников от температуры модели абсолютно
черного тела, а
6
BY 14293 C1 2011.04.30
∞
λ
эф
1 (T )
=
∫λ ⋅M
0
АЧТ
I1АЧТ
(λ , T )S1 (λ )dλ
АЧТ
T
1
=
∞
∫M
(λ , T )S1 (λ )dλ
c2
∫
(T ) Θ
2
I1АЧТ (Θ)dΘ
0
0
(13)
∞
λ
эф
2 (T )
=
∫λ ⋅M
0
АЧТ
=
∞
∫M
(λ , T )S2 (λ )dλ
(λ , T )S2 (λ )dλ
АЧТ
T
1
c2
∫Θ
I АЧТ
(T ) 0
2
2
I АЧТ
( Θ ) dΘ
2
0
- эффективные длины волн соответствующих спектральных участков регистрации теплового излучения, которые определяются в процессе градуировки (3).
Пирометрические сигналы (12) могут быть выражены через яркость излучения тела на
длинах волн λл1 , λл2 с помощью корректирующих множителей R1, R2 [1, С. 33-34]:
(
)
( ) ( )
I1 = b1 + b 2 λ1эф I1АЧТ (T) = K ⋅ R 1 ⋅ ε λ1л c1 λ1л
(
)
АЧТ
I 2 = b1 + b 2 λ эф
(T) = K ⋅ R 2 ⋅ ε
2 I2
−5
 c 
exp  − 2 
 λ лT 
 1 
c 2 
 λ лT 
 2 

−5
λ 2л c1 λ 2л exp  −
( ) ( )
.
(14)
Величина корректирующих множителей зависит от температуры контролируемого
металла и крутизны изменения излучательной способности с длиной волны [1, С. 33-34]:
[(
)
R 1 = b1 + b 2 λ1эф I1АЧТ (T)
[(
)
R 2 = b1 + b 2 λ эф
2 I
]

 K ⋅ ε λ1л c1 λ1л


]

 K ⋅ ε λ л2 c1 λ 2л


АЧТ
(T)
2
( ) ( )
−5
( ) ( )
 c 
exp  − 2 
 λ л T 
 1 
−5
 c 
exp  − 2 
 λ л T 
 2 
(15)
С учетом (14) в случае использования фотоприемников с широкими спектральными
участками регистрации излучения система уравнений (10) для определения температуры
может быть записана в виде
[( ) ]
[( ) ]

 
λ 1л
л

 ε λ1 R 1
  1 − 1 
л = exp c 2
λ2

л
  Tя2 Tя1  

 
 ε λ2 R 2

 ε λл R 
1
1 λ1л λ л2
1
1
1 
+
ln
 =
л
л
 ε λл R 
−
T
T
c
λ
λ

со
2
1
2
2
2 


л
ρ = 1 − ε λ1 ,
 1,2
1 − ε λ 2л


(
( )
( )
( )
( )
)
(16)
где яркостные температуры Тя1, Тя2 определяются по величинам I1 I2 измеренных интенсивностей теплового излучения тела, а температура спектрального отношения - по величине отношения I1/I2.
Тогда с учетом (15) система (16) может быть записана в виде (6). Решение этой системы осуществляют в численном виде с помощью метода итераций. Из второго уравнения
системы (6) b1 выражают через b2:
b1 = 1 − b 2
(λ
л
1
− ρ1, 2λл2
(1 − ρ1,2 )
7
).
(17)
BY 14293 C1 2011.04.30
Это позволяет преобразовать систему (6) в систему из двух уравнений

л
л 

 1 + b  λэф (T) − λ1 − ρ1, 2 λ2 
2 1

1 − ρ1, 2  I АЧТ (T ) I

1

= 1

л
л   I АЧТ (T )

I2
 1 + b  λэф (T) − λ1 − ρ1, 2 λ2  2
2 2

1 − ρ1, 2 




λ1л

л
л 

 1 + b 2  λ1эф (T) − λ1 − ρ1, 2 λ2 
л


1 − ρ1, 2  I АЧТ (T) λ1 I λ1л

1

= 1л .
λ л2
λ л2

АЧТ
I λ2 2

λ1л − ρ1, 2λл2  I 2 (T)

эф


 1 + b 2  λ2 (T) −

ρ
−
1
 
1, 2


[
[
(18)
]
]
В качестве нулевого приближения по температуре выбирается температура спектрального отношения T0 = ТСО. Затем в результате численного решения второго уравнения
системы (18)
λ1л


λл − ρ1, 2λл2 

1 + b 2  λ1эф (T0 ) − 1



АЧТ
1
−
ρ
1, 2

  I1 (T0 )
Y(b 2 ) = 
л
λ2
л
л 

I АЧТ
(T0 )

2
−
λ
ρ
λ
1
1, 2 2  
1 + b 2  λэф
(
T
)
−
 2 0

1 − ρ1, 2  


[
[
]
]
λ1л
λ л2
л
−
I1λ1
л
I λ2 2
=0
(19)
относительно b2 уточняется значение коэффициента b2. После этого путем численного
решения первого уравнения системы (18) относительно температуры с учетом уточненного значения b2 находится значение температуры Т1 в первом приближении и т.д. Как показало численное моделирование, для определения искомой температуры контролируемого
тела достаточно 1-2 итераций.
Эффективность предлагаемого метода покажем на примере определения температуры
чистого железа, нагреваемого в среде инертного газа в диапазоне от 850 до 1250 °С. На
фиг. 3 показаны изменения спектральной излучательной способности чистого железа при
возрастании температуры [3]. На фиг. 4 приведены рассчитанные численно методические
погрешности определения температуры предлагаемым методом и методом спектрального
отношения. При моделировании предполагалось, что для регистрации излучения контролируемого тела используется фотоприемник "сэндвичного" типа Hamamatsu K1713-05 и
оптический фильтр, отсекающий видимое излучение. Рабочие длины волн излучения лазеров λл1 , λл2 предполагались равными соответственно 0,9 и 1,4 мкм. Видно, что методическая погрешность предлагаемого метода в диапазоне измеряемых температур 9001200 °С более чем в 30 раз меньше методической погрешности метода спектрального отношения.
Таким образом, применение заявляемого способа позволяет уменьшить методическую
погрешность определения температуры тел с зависимостью излучательной способности
ε(λ) в используемом диапазоне спектра, близкой к линейной, даже при ее нестационарном
поведении в процессе нагрева. Методическая погрешность определения термодинамической температуры снижается и, например, для железа в инертной среде δT не превышает
0,3 % в наиболее востребованном на машиностроительных предприятиях диапазоне температур 900-1200 °С, тогда как методическая погрешность способа спектрального отношения δTСО может достигать 6 %.
8
BY 14293 C1 2011.04.30
Источники информации:
1. Снопко В.Н. Основы методов пирометрии по спектру теплового излучения. Минск, 1999.
2. Бураковский Т., Гизиньский Е., Саля А. Инфракрасные излучатели: Пер. с польского. - Л.: Энергия, 1978.
3. Излучательные свойства твердых материалов: Справочник / Под общ. ред.
А.Е. Шейндлина. -М., 1974.
Фиг. 2
Фиг. 3
Фиг. 4
Национальный центр интеллектуальной собственности.
220034, г. Минск, ул. Козлова, 20.
9
Документ
Категория
Без категории
Просмотров
1
Размер файла
327 Кб
Теги
by14293, патент
1/--страниц
Пожаловаться на содержимое документа